Диссертация (1149284), страница 11

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 11)

использовались, для исследования процессаводородной пассивации дислокационных ГУ.Для изготовления Шоттки-диода на основе СП пластин n-типа применялосьтермическое испарение золотой (Au) проволоки в камере вакуумного поста Torr Ltd.Толщина Au плёнки 150-200 нм. Результаты для образцов n-типа в данной работепрактически не представлены, по причине неэффективной гидрогенизации H при ЖХТ иотсутствия ярких проявлений присутствия H, которые характерны для образцов p-типа.Нанесениеметаллическогопокрытиядлявсехбезисключенияслучаевосуществлялось через металлическую (Al или нержавеющая сталь) маску, диаметр отверстийиспользуемых масок 0,8 мм-1,5мм.

Омический контакт формировался втиранием InGa и AlGaэвтектики c тыльной стороны образцов p- и n-типа соответственно.Вкачествеконтрольныхобразцовиспользовалисьструктурысдиодом,сформированным на обратной стороне СП пластин. СП интерфейс удалялся путёмпредварительной шлифовки фронтальной стороны.КачествоШотткидиодовоценивалосьприизмеренияхвольтамперныххарактеристик (ВАХ). Измерение ВФХ производилось на прецизионном измерителеадмитанса Agilent 4294A. Используемая частота тестирующего сигнала 1 МГц, амплитуда0,15 мВ, диапазон измерения по напряжению ± 40 В.603.5 Теория ОПЗ.

Барьер Шоттки. ВФХ-профилированиеСтатистика электронов в полупроводнике подчиняется распределению Максвелла –Больцмана:f ( E , T )  exp( E  EF)kTуровень Ферми при этом, для невырожденного полупроводника, располагается в пределах ЗЗи его положение определяется температурой, типом проводимости и степенью легирования.При контакте полупроводника с металлом, в образовавшейся системе будут протекатьпроцессы, стремящиеся установить термодинамическое равновесие (ТДР). Согласноприближению «обеднённой области» вид энергетической диаграммы в условия ТДРопределяется следующими условиями:- постоянство уровня ферми для обеих систем;- постоянное значение сродства (  s  Evac  Ec ) по глубине полупроводника;- неразрывность уровня вакуума на границе раздела.На Рис.18, изображён случай полупроводника n – типа,  m   s (для p – типа ситуацияаналогична, если  m   s .

В результате протекания токов термоэмиссии как со стороныполупроводника в металл, так и в обратном направлении, в полупроводнике образуется ОПЗ,а в металле тонкий слой с повышенной концентрацией электронов (Рис.21б). В условиях ТДРв области контакта возникнет потенциальный барьер со стороны металла, высота которогоb   m   s , и изгиб зон со стороны полупроводника qVs  b  ( EC  EF ) ), что приводит кформированию блокирующего барьера Шоттки.Ширина ОПЗ, распределение электрического поля и потенциала для барьера Шоттки вприсутствии внешнего электрического поля, можно определить, из соответствующегоуравнение Пуассона.

В самом простом одномерном случае уравнение выглядит следующимобразом: 2 ( x ) ( x),2x 0где  ( x) – потенциала электрического поля ОПЗ,  ( x) – плотность объёмного заряда,ε – диэлектрическая проницаемости среды, ε0 = 8,85×10-14 Ф/см – диэлектрическаяпостоянная.61В случае, когда заряд в приповерхностной области полупроводника обусловлен однороднораспределённой ионизированной примесью  ( x)  qN D , где N D – концентрация донорнойпримеси,q– абсолютное значение заряда электрона (q=1,6×10-19 Кл):2 0V,qN DW E ( x) qN D ( x) qN D(W  x) 2 .2 0 0(W  x )l ,Выражение для ёмкости ОПЗ можно определить из общих соображений:1 0 qN D A 0dQdWCA AqN DA~V 2dVdV2VW(2)Что даёт возможность получить выражения для определения профиля концентрациинекомпенсированной легирующей примеси в ОПЗ из ВФХ: (C 2 ( xd )) 1N D ( xd )  2()qA  0V2(3)Рис.18Энергетическаядиаграмма системы контактаметалл – полупроводник n-типапроводимостисогласнопостроеннаяприближению«обеднённой области».

а) довзаимодействияиб)послеустановление ТДР. Внизу частиб)приведенараспределениядиаграммаплотностизаряда для случая, равномернораспределённойпримеси.легирующейОбозначенияиподписи можно посмотреть ва)б)первоисточнике [184].623.6 Нестационарная спектроскопия глубоких уровней (DLTS)Методнестационарнойспектроскопииглубокихуровней(далее-DLTS),разработанный Лэнгом [185; 186] для анализа параметров ГУ в ЗЗ полупроводника, сталразвитием целого ряда экспериментальных техник, основанных на изменении ёмкостныхрелаксации в структурах с p-n переходом или барьером Шоттки.

Метод практически необладает недостатками, имеет большую чувствительностьC~ 10 6 и скорость; охватываетCширокий интервал по глубине для наблюдаемых ловушек, предоставляя информацию обэнергетическом положении центра, его концентрации и сечения захвата для носителей; и чтонемаловажно, экспериментальные данные представляют собой набор кривых с пикамиположение, которые однозначно соответствуют параметрам ГУ, что делает их удобными длясравнения, анализа и восприятия.Техника DLTS заключается в измерении при температурном сканированиипостоянной времени ёмкостной релаксации после окончания заполняющего импульса.Поскольку релаксация вызвана термоэмиссией носителей заряда с центров захвата,расположенных в ЗЗ полупроводника, то постоянная времени есть, ничто иное как, времяжизни носителя на соответствующем уровне; амплитуда релаксации пропорциональнаконцентрации заполненных центров; а знак релаксации указывает на тип носителей заряда.Схема следования заполняющих импульсов и соответствующее им изменение ёмкостиструктуры продемонстрирована на Рис.19.3.6.1 Случай одиночного равномерно распределённого глубокого уровня.Ранее мы рассматривали диод Шоттки n-типа и рассчитывали его ёмкость исходя изположения, что в кристалле отсутствуют ГУ.

Здесь же мы затронем случай, когда вполупроводнике присутствуют равномерно распределённые центры, создающие в верхнейчасти ЗЗ одиночный ГУ (см. Рис.19).Заселённость уровня точечного центра зависит от ряда конкурирующих процессовзахвата и эмиссии носителей, что может быть выражено следующим образом:f (cn  e p )(1  f )  (c p  en ) ft63Рис.19 Последовательность заполняющих импульсов (в центре вверху) и соответствующее имизменение ёмкости при инжекции основных носителей (в центре внизу). По углам расположеныэнергетические диаграммы с указанием доминирующих процессов, соответствующие различнымучасткам ёмкостной релаксации для полупроводника n-типа.

и -положение уровней Ферми состороны металла и полупроводника; и с – скорости эмиссии и захвата для электронов и дырок; 1и 2 – положение края ОПЗ до/после и во время заполняющего импульса; 1 и 2 – местопересечения и уровня глубокого центра ( ) до/после и во время заполняющего импульса (λточка); и – постоянное смещение до/после и во время заполняющего импульса; С , С0и С∞ –ёмкость во время и сразу после заполняющего импульса, а также ёмкость в стационарном состояниисистемы; – период следования заполняющих импульсов и – длительность заполняющегоимпульса.64где f ntстепень заселённости уровня, nt и N t – число занятых электронами состояний иNtполное число состояний, en , e p и с n , с p – скорости эмиссии и захвата для электронов идырок.сn , p   n , p n , p ( n, p ) ,en , p   n , pT 2*n, p exp(E *n , pakT).где  n , p – сечение захвата для носителя,  *n , p – эффективное сечение захвата,  n , p – средняятепловая скорость носителей, (n, p) – концентрация носителей,  n , p – постоянная характернаядля каждого материала и типа носителей, E*n, pa  Et  T S  E , E – барьер для захватаносителя на центр, – изменение энтропии системы при образовании ионизованногодефектаиEt  EC  Et  Et  EVположениеглубокогоуровняотносительносоответствующей зоны (энергия ионизации ГУ).С формальной точки зрения термодинамики, энергия активации E *n, pa не являетсяэнергией ионизации глубокого центра, несмотря на это, её часто называют таковой ииспользуют для характеризации параметров ГУ, что значительно упрощает терминологиюпри анализе экспериментальных результатов.Преобладание того, или иного процесса определяющего заселённость уровня впервую очередь зависит от его положения относительно уровня Ферми.

Место пересеченияГУ и уровня Ферми носит название λ-точки.При изменении внешнего смещения меняются положения края ОПЗ ( w1 , w2 ) и λ-точки( x1 , x2 )(Рис.19  W  x случай1и2).ПриусловииNtNd иN d  const ,разница2 0( EF  Et ) остаётся постоянной, а эмиссия после возвращения исходногоq2 Ndсмещения происходит из переходной области расположенной между x1 и x 2 (Рис.19 случай3 и 4).

Считая, что во время заполняющего импульса происходит полное заполнение уровня,а обратное смещение достаточно велико ( W1 ), тогда согласно (2):65NС (t ) t  exp( en t ) ,С2Ndгде C∞ ёмкость структуры при T→∞, соответствует значению из (2). Таким образом, впростейшем случае, релаксация ёмкости описывается экспоненциальным процессом спостоянной времени  n 1enс амплитудой пропорциональной концентрации глубокихуровней N t .3.6.2 Случай одиночного локализованного глубокого уровняРассмотрим теперь случай, когда центр с одиночным глубоким уровнем локализован вплоскости на глубине xd от поверхности, концентрацию центров на единицу поверхностиобозначим через N i .

При этом, если центры заполнены электронами, то они имеютотрицательный заряд, в противном случае нейтральны. Следовательно, распределениеплотности заряда в ОПЗ может быть записано, как  q ( N d  N i ( x  xd ))Используя данное выражение для решения уравнения Пуассона, получаем длянапряжения и ширины ОПЗ:VqN dqN i 2Wxd ,2 0 0W2qN i xd  2 0VqN dЁмкость структуры, при условии, что частота тестирующего сигнала достаточновысокаиперезарядкицентровнепроисходит(dN i 0 ),dVопределяетсясогласновыражению(2).Изменение ёмкости при релаксации после заполняющего импульса будет происходитьза счёт изменения концентрации заряженных центров, тогдаxddCC3dN i ( A 0 ) 2 qN dПри условии малых приращений ёмкости ( N iN d ) последнее выражение можнопереписать следующим образом [22]:Ni ( A 0 ) 2 qN d C0 3xdC(4)66Откуда можно оценить концентрацию локализованных на глубине xd от поверхностицентров N i .3.6.3 Реализация DLTS метода.

Характеристики

Список файлов диссертации